光学
第1章 光の基本的な性質
黒田和男
1
はじめにわれわれは光の中で暮らしている。光について感覚的にはよく知っている はずであるが,物理学の観点から,光とは何であるかという問いに答えるの はそれほど簡単ではない。本章では光とは何であるかとの観点から光の基本 的な性質を述べる。光は,粒子的な性質と波動としての性質の二つの側面を 持つことが知られている。本来,粒子と波動は互いに矛盾する概念である。
この二つの性質を両立させるのが量子という考え方で,量子の振舞いを明ら かにするのが量子力学である。ここでは量子に立ち入ることはしない。粒子 的な立場,波動的な立場から光の性質を考えて行こう。
2
光線光についてすぐ気付くことは,直進するように見えることである。図
1
は レーザー光線の写真である*1
。直進する光を一本の直線で表すのは自然なこ*1 レーザー光線が横から見えるのは,ほこりなど空気中を漂う微粒子によって光が散乱さ れるからである。また,手前でビームが広がって見えるのは,カメラの焦点をレーザー 装置に合わせたので,ピントがボケたためである。
とである。光が通る軌跡を光線
(ray)
という。光線は,光を「粒子」と見たと きの粒子の通過する軌跡と考えてよいであろう。光源からはいろいろな方向 に光線が出ている。特に一点から出る放射状の光線の集まりを光束(pencil
of rays)
という。光は宇宙空間のような真空中を伝わることができる。と同時に,空気や水やガラスなど物質の中を伝わることもできる。光が伝わる媒
体を媒質
(medium)
という。光は一様な媒質中を直進するが,性質の異なる媒質に出会うと境界面で反射や屈折する。また,不均一な媒質の中では 光線は連続的に曲がる。光線の軌跡を決めるのが媒質の屈折率
(refractive
index)
であり,光学において最も重要な物質定数である。光線や光束の性質を論じる学問分野が幾何光学
(geometrical optics)
である。幾何光学では,光線の存在を前提として,その基本的な性質を明らかにする。さまざまな光 学機器は幾何光学の考え方に基づいて設計される。これら幾何光学の詳細は 第
2
章以下で議論する。図
1
レーザー光線3
波動現代物理学では,光は 電磁波
(electromagnetic wave)
の一種であるとい うことが分かっている。電磁波はその波長または周波数により,電波から放射線の一種であるガンマー線まで,さまざまに形を変えて存在する。図
2
は,波長(
単位m)
および周波数(
単位Hz = s − 1 )
による電磁波の分類を表 したものである。その中で,波長がおよそ0.4 ∼ 0.8µm
の範囲に入るものを 可視光(visible light)
,それよりも波長が短い光を紫外線(ultraviolet ray)
, 可視光よりも波長の長い光を赤外線(infrared ray)
という。実際に眼に感じ る光のスペクトル範囲は個人差があり,短波長限界は360 ∼ 400 nm
,長波長限界は
760 ∼ 830 nm
といわれている。紫外線については空気中を通過できるか否かで波長が約
200 nm
のところに一つの境界がある。これよりも 波長の長い紫外線は大気を透過できるので,地上に降り注ぐ太陽光線の中に 含まれ,日焼けの原因となる。200 nm
より短い紫外線を真空紫外と呼ぶ。紫外線は約
10 nm
程度までであるが,短波長になると極端紫外線(extreme ultraviolet ray)
などとも呼ばれる。波長がさらに短くなるとX
線の領域に 入る。X
線も長波長の軟X
線と短波長の硬X
線に分けられる。一方,約800 nm
以上が赤外線である。これも,近赤外,中赤外,遠赤外に分類されるが,境界は必ずしも明確ではない。波長
0.3 mm
の電磁波は周波数が10 12
Hz = 1 THz
になるので,この近くの電磁波をテラヘルツ波と呼ぶ。光学で扱うのはこのあたりまでである。さらに,波長が長くなるとマイクロ波から 電波の領域に入る。
波の基本的な性質をまとめておこう。単振動を源として空間を伝わる波を 正弦波
(sinusoidal wave)
または単色波(monochromatic wave)
という。波 の進む方向をz
軸にとると,波の振幅ψ
はψ(z, t) = A cos(ωt − kz + ϕ 0 ) = A cos ( 2π
T t − 2π
λ z + ϕ 0
)
(1)
と表される。
図
3
に おいて ,波 を空間 的に表したとき の隣り合う波の頂上 の間隔λ
を波の波長(wavelength)
という。波長の基本単位はm
だが,光学で はµm (=10 − 6 m)
や,nm (=10 − 9 m)
が用いられる。k = 2π/λ
は波数(wavenumber)
で,2π
メートルの間に入る波の数を表す*2
。波数は波長の 逆数に比例する。時間軸に目を向けると,図
3
のT
が振動の周期(period)
である。1秒間 の振動回数f = 1/T
を周波数または振動数(frequency)
という。角周波数紫外線 可視光線 赤外線
マイクロ波 電波
周波数
(Hz)
波長(m)
X線 γ線
(mm) (μm) (nm)
1 10
−310
−610
−910
910
1210
1510
18(GHz) (THz) (PHz) (EHz)
giga tera peta exa
図
2
電磁波の波長による分類z
t
T
ψ
λ
図
3
単色波*2 分光学では
σ = k/2π = 1/λ
を波数と呼ぶ。単位は1 cm
あたりの波数cm
−1 を用い ることが多い。(angular frequency)
は周波数の2π
倍で与えられる(ω = 2πf = 2π/T )
。 周波数の単位はHz
,角周波数の単位は毎秒ラジアン(rad/s)
である。正弦波の式
(1)
をψ = A cos ϕ
と書いたとき,ϕ
を波の位相(phase)
とい う。cos ϕ
は周期2π
の周期関数であるから,位相も2π
の整数倍だけ異なる ものは同一であると見なす。ϕ 0
は,原点(z = 0)
において時刻t = 0
のとき の位相で,初期位相と呼ばれる。波は1周期で1波長進むから,1秒間では波長の周波数倍だけ進む,すな わち,波の速度
v
はv = λf = ω
k (2)
で与えられる。
真空中における光の速度は現代では
c = 299,792,458 m/s
と定義されて いる。数値を丸めてc = 3
×10 8 m/s
である。つまり,光は1秒間に真空 中を30
万km
進む。地球の円周は4
万km
だから,光は1秒間に地球を7 周半走る。真空中の光速度は光の波長や周波数によらず一定である。すなわ ち,X線も可視光も電波もすべて同じ速度で進む。問題
1
波長0.6µm
の光の,周波数(Hz)
と波数(cm − 1 )
はいくらか。問題
2
式(1)
の代わりに,ψ = A cos(ωt + kz + ϕ 0 )
も正弦波を表す。こ れはどのような波か。問題
3
太陽から地球までの距離はおよそ1
億5000
万km
である。太陽で 放射された光が地球に届くまでの時間はいくらか。4
複素表現波数
k
,角周波数ω
の単色波の振幅は式(1)
のように実数で表される。ところが,実数の代わりに複素数を使うと,計算がずっと楽になる。そ の基本は複素指数関数と三角関数の間の関係式にある。すなわち,複素
数
z
を実部と虚部に分けてz = x + iy
としよう。複素数z
の指数関数はexp(z) = exp(x + iy) = exp(x) { cos y + i sin y }
という関係を満たす。実数 表現(1)
に対応する複素数表現をψ A (z, t) = Ae i(ωt − kz+ϕ
0) (3)
と定義する*3
。こうすると,実数表現ψ R
は,複素数表現ψ A
の実部で与え られる(ψ R = ℜ [ψ A ])
。ただし,記号ℜ
は実部を取ることを意味する。振幅 を複素数に拡張し,A ˜ = A exp(iϕ 0 )
をまとめて複素振幅と定義すれば,初 期位相を複素振幅に含ませることができる。次に波の強度を考察しよう。波の強度
I
は,実数振幅ψ R
の2乗に比例す る。ところが,cos
関数の2乗には,2倍の周波数で振動する成分が含まれ る。この部分は振動の周期にわたって時間平均すると消える。よって,強度 と振幅の関係は次のように表される。I ∝ ⟨ ψ 2 R ⟩
= 1 T
∫ T 0
A 2 cos 2 (ωt − kz + ϕ 0 )dt = 1
2 A 2 = 1
2 | ψ A | 2 (4)
ただし,かぎ括弧は振動周期T
にわたり時間平均を取ることを意味する。多 くの場合,上式の係数1/2
を省略して,波の強度を複素振幅の絶対値の2乗I = | ψ A | 2
に等しいとする*4
。5
3次元の波空間は3次元であるから,実際の問題に対しては3次元の波を考察し なくてはならない。1次元の単色波を3次元に拡張したのが単色平面波
(harmonic plane wave)
である。平面波とは時間を止めたとき,波面(wave
*3 式
(3)
では,複素指数関数の指数に正符号をつけた。この代わりにψ
A= A exp[ − i(ωt − kz + ϕ
0)]
とする光学の教科書も多数ある*4 光は電磁波であり,振幅
ψ
に相当するのは,光の電場である。このときの光の強度(
単 位断面積を単位時間に通過する光のエネルギー)
は,付録の式(22)
で与えられる。front)
すなわち位相の等しい面が平面であるような波である。波の進む方向 を表す単位ベクトルをt = (L, M, N )
としよう。単位ベクトルであるからL 2 + M 2 + N 2 = 1
を満たす。図4
に示す通り,ベクトルt
がxyz
軸と成 す角度をξ
,η
,θ
とするとL = cos ξ
,M = cos η
,N = cos θ
と書ける。こ のためL
,M
,N
を方向余弦(directional cosine)
という。また,図4
に示 した極座標表示では,L = sin θ cos ϕ
,M = sin θ sin ϕ
,N = cos θ
である。波面はベクトル
t
に直交するから,波面の点をベクトルでr
とすると,ある 特定の波面上の点はt · r = const.
を満たす。よって,平面波を表す複素振 幅は,1次元の波の複素表示(3)
の自然な拡張でψ(x, y, z, t) = Ae i(ωt − k
1x − k
2y − k
3z+ϕ
0) = Ae i(ωt − k · r+ϕ
0) (5)
と書ける。ただしk = 2π
λ t = 2π
λ (L, M, N ) (6)
である。ベクトル
k
を波動ベクトル(wave vector)
という。角周波数ω
の 一般的な波は,いろいろな方向に向いた平面波の重ね合わせで表される。こ れは一般的にψ(x, y, z, t) = u(x, y, z)e iωt (7)
と書ける。このように単色波に対し,空間部分と時間部分を分離して書くこ とができるのが,複素表示の一つの大きな長所である。6
屈折率幾何光学においても波動光学においても,光の伝搬を決めるのは媒質の屈 折率
(refractive index)
である。屈折率n
は,真空中の光速度c
と媒質中の 光速度v
の比で定義される。n = c
v (8)
通常の媒質の光速度は真空中の光速度より小さい。したがって,屈折率は
1
より大きな値を取る。表1
に,いくつかの媒質の屈折率を挙げた。屈折*
+
,
-
. /
0 1
図
4
波面法線方向と極座標表示率は光の波長あるいは周波数によって変化する。このことを屈折率の分散
(dispersion)
という。プリズムで白色光をスペクトルに分解できるのは,屈折率に分散があるからである。図
5
は,いろいろな光学材料の屈折率の周 波数依存性を図示したものである。ただし,横軸は光の波長で,対数目盛り でプロットしてある。この図から分かる通り,光の波長が短いほど,すなわ ち,周波数が高いほど物質の屈折率は大きくなる。このため,プリズムを通 すと,波長の短い光ほど大きく曲げられる。表
1
屈折率媒質 空気 水 ガラス プラスチック 屈折率
1.00027 1.33 1.5 ∼ 2 1.5 ∼ 1.6
図
5
を見ると,屈折率は波長の短いところで急速に増加し,そこで曲線が 途絶える。逆に,波長の長い方は屈折率が急に減少し,そこでやはり曲線は 途絶える。これは,それぞれ,紫外線領域,赤外線領域に強い吸収があるこ とが原因である。吸収の大きい波長領域でも,屈折率を定義できるが,屈折図
5
いろいろな光学材料の屈折率の波長依存性率は複素数になる。その実部が屈折率に対応し,虚部が吸収係数になる。図
5
は,吸収の小さい波長領域にのみデータを表示したものである。屈折率
n
の媒質中を伝搬する光は速度が変化するだけではない。光が真 空から媒質中に入っても,角周波数ω
は変化しない。したがって,媒質中で 速度が変化したことに対応し,波長が変化する。媒質中の波長をλ
,真空中の波長を
λ 0
とするとλ = λ 0
n (9)
の関係が成り立つ。媒質中では,波長は屈折率の分だけ縮むことになる。波 数
k
はk = 2π
λ = 2πn λ 0 = ω
c n (10)
と書ける。すなわち,波数は屈折率の分だけ大きくなる。
最後に,屈折率の値について一言述べておく。真空の屈折率は定義から
n = 1
である。図5
の縦軸の最小値が1
である。全ての曲線がその上にあ るから,媒質の屈折率は1
より大きい。言い換えると,媒質中の光速度はc
より小さいことになる。では,n < 1
になることはないのだろうか。実はあ る。X
線の波長域では,多くの媒質の屈折率が,わずかであるが1
より小さ くなる。ここでは,光速度はc
を超えることになる。アインシュタインの相 対性理論によれば,物体の速度はc
を超えられない*5
,ことが知られている。当然,
n < 1
は相対性理論に抵触しないか,という疑問が生じる。屈折率の 定義に現れる速度は,波面が進む速度(
位相速度という)
である。水面の波 を思い起こすと,水はそれぞれの位置で上下運動*6
をしているだけで,水そ のものが波が進む速度で動いているわけではない。すなわち,位相速度は物 体自身の移動速度(
光では,エネルギーが伝わる速度)
ではないので,n < 1
であっても相対性理論の因果律を破らなないのである*7
。最近では,さらに値が小さくなって,屈折率が負になる物体が存在する ことが分かっている。負屈折率媒質は
1964
年(
英訳の出版は1968
年)
にロ*5 物体の速度が
c
を超えると,その物体で生じる事象の過去と未来を入れ替えることが出 来る。これは,因果律(
結果は原因に先行することはない)
を破ることになる。*6 実際には円に近い運動をしている。
*7 筆者はこれを孫悟空効果と名付けた。孫悟空はきん
(
角へんに力)
斗雲に乗って光より速 く走るが,しかし,お釈迦様の掌=因果律の外に出ることはできない。最近,ニュートリ ノが光速度を超えるという実験結果が報告され話題を呼んだが,実験装置の接続が不完 全であったために雑音が生じたのが原因であったという,実にお粗末な結果に終わった。シア
(
当時ソ連)
のV. G. Veselago
によって理論的に予測された。その後,2000
年頃に,英国のJ. B. Pendry
や米国のD. R. Smith
が,人工構造物で そのような性質の物質を作れることを明らかにした。負屈折率媒質中の光の 伝搬は分かりにくい。n < 0
ということは,一言で言うと,波が後ろ向きに 進むということである。空気中に置かれた負屈折率媒質に,左から光が入射 したとしよう。負屈折率媒質中でも,光のエネルギーは左から右に進む。と ころが,波の運動を詳しく見ると,波面は右から左に動いているのである。これが,
n < 0
すなわち位相速度が負の波の伝搬である。負屈折率媒質を使 うと透明マント*8
が作れることが知られている。付録
A
電磁波の伝搬光は電磁波であるから,波の振幅に対応するのは,電場や磁場である。光 の電場を
E
,磁場をH
とする。これらはベクトル量である。媒質中におけ る電束密度はD = ϵE
,磁束密度はB = µH
となる。ただし,ϵ
は媒質の 誘電率,µ
は透磁率である。電磁波の伝搬はマクスウェル方程式(Maxwell
equations)
に従う。マクスウェル方程式は,電磁場の回転に対する方程式∂H y
∂z − ∂H z
∂y = ∂D x
∂t + J x , ∂E y
∂z − ∂E z
∂y = − ∂B x
∂t
∂H z
∂x − ∂H x
∂z = ∂D y
∂t + J y , ∂E z
∂x − ∂E x
∂z = − ∂B y
∂t (11a)
∂H x
∂y − ∂H y
∂x = ∂D z
∂t + J z , ∂E x
∂y − ∂E y
∂x = − ∂B z
∂t
と,電磁場の発散に対する方程式∂D x
∂x + ∂D y
∂y + ∂D z
∂z = ρ, ∂B x
∂x + ∂B y
∂y + ∂B z
∂z = 0 (11b)
*8 負屈折率物質からなる円筒状の物体で,そこに入射した光線は,円筒部分を通った後,あ たかも何もなかったかのように,入射光線の延長線上に出射する。円筒の内部は,決し て外から見ることは出来ない。
からなる。ただし,
J
は電流密度,ρ
は電荷密度である。電流については,オームの法則
J = σ E
が成り立つと仮定する。ここで,σ
は電気伝導度で ある。電流が流れると,ジュール熱が発生する。これは光のエネルギーの一 部が媒質に吸収され,熱に変わる過程を表す。よって,吸収がない透明な媒 質に対しては,電流J
と電荷密度ρ
を0
と置くことができる。A.1
平面波透明な媒質
(J = ρ = 0)
中をz
方向に進む平面波を考えよう。このと き電磁場は,x
とy
には依存せず,z
とt
の関数になる。また,電磁場のz
成分は0
になる(E z = H z = 0)
。このことを考慮するとMaxwell
方程式(11a)
はϵ ∂E x
∂t = ∂H y
∂z , ϵ ∂E y
∂t = − ∂H x
∂z µ ∂H y
∂t = ∂E x
∂z , µ ∂H x
∂t = − ∂E y
∂z (12)
となる。これから,
E x , H y
の組とE y , H x
の組に分けられることがわかる。これらは独立で,前者は電場は
x
方向を向くので,x
方向の直線偏光*9
,後k E
H
図
6
平面波の電磁場と波動ベクトル*9 偏光については,
8
章で学ぶ。者を
y
方向の直線偏光と呼ぶ。特に,波動関数が
exp[i(ωt − kz)]
に比例するとき,E x , H y
の組に対し,E x = E 0 cos(ωt − kz), H y = H 0 cos(ωt − kz)
とおいてωϵE 0 = − kH 0 , ωµH 0 = − kE 0 (13)
が導かれる。図6
は平面波の電磁場と波動ベクトルの関係を図示したもので ある。波動ベクトルk
はz
方向を向き,電場ベクトルE
はx
方向を向き,磁場ベクトル
H
はy
方向を向く。一般に,平面波では,この3つのベクト ルは互いに直交する。A.2
波動方程式方程式
(12)
の第1
の組で,上の式をt
で偏微分し,下の式をz
で偏微分 すると,H y
を消去することができる。こうして,波動方程式ϵµ ∂ 2 E y
∂t 2 = ∂ 2 E y
∂z 2 (14)
が導かれる。磁場
H y
も同じ波動方程式を満たす。A.3
屈折率・インピーダンス・強度式
(13)
は二つの式からなるが,これが両立するためにはϵµω 2 = k 2 (15)
の関係が満たされなくてはならない。あるいは,波動方程式
(14)
に,電場 の波動関数E x = E 0 cos(ωt − kz)
を代入しても,同じ式が得られる。とこ ろが,式(2)
にある通り,波数k
と角周波数ω
の間にはk = ω/v
の関係が ある。よって,光速度v
と誘電率および透磁率の間に1
v 2 = ϵµ (16)
の関係があることが導かれる。特に,真空中では光速度は
c
であるから,真 空の誘電率と透磁率をϵ 0
とµ 0
と置くと1
c 2 = ϵ 0 µ 0 (17)
が成り立つ。媒質の屈折率
n
は,真空中の光速度と媒質中の光速度の比で定 義されるからn = c v =
√ ϵµ
ϵ 0 µ 0 = √
ϵ r µ r ≈ √
ϵ r (18)
が得られる。ただし,
ϵ r = ϵ/ϵ 0
とµ r = µ/µ 0
は比誘電率および比透磁率で ある。ほとんどの光学材料で比透磁率は1
であるから(µ r ≈ 1)
,屈折率は 比誘電率の平方根に等しい。式
(13)
から,電場の大きさと磁場の大きさの比についてE 0 = − ZH 0 (19)
という関係が得られる。ただし,比を表す量
Z =
√ µ
ϵ (20)
はインピーダンスと呼ばれ,抵抗の次元を持つ量である。特に,真空のイン ピーダンスは
Z 0 =
√ µ 0
ϵ 0 = 377 [Ω] (21)
である。
光のパワー(単位断面積を単位時間に通過するエネルギー)はポインティ ングベクトル
(Poynting vector)S = E × H
の時間平均で与えられる。よっ て,平面波の強度I
はI = ⟨ S z ⟩ = | E | 2
2Z = 1 2Z 0
n
µ r | E | 2 (22)
となる。